Автореферат (1105294), страница 3
Текст из файла (страница 3)
7а.На полученных спектрах была выбрана энергии ESE, при которойрассчитывались значения дифференциальных коэффициентов N(α).Элементарным интегрированием по площади под спектрами определялисьзначения интегральных коэффициентов δ(α) при фиксированном угледетектирования θdet. Значения интегральных коэффициентов δ(α) и η(α) присборе по всем углам выхода θ были рассчитаны по известным формулам.Сравнительная характеристика дифференциальных и интегральныхкоэффициентов ВЭ, нормированных на значения при нормальном падении,представлена на Рис. 7б. Полученные предварительные результатыпозволяют заключить, что при правильном выборе окна фильтрации ВЭ поэнергии можно существенно повысить (в разы) чувствительность вопределении локальных наклонов поверхности.11Рис. 6 Схема спектрометра: 1 – электронный пучок; 2 – объективная линза СЭМ;3 - образец; 4 - корпус; 5 – тороидальные электроды; 6, 7, 8 – входная и выходная щели;9 - МКП; 10- блок суммирования и вычитания сигналов; 11 – ПК или монитор СЭМ; 12 –источник высоковольтного пилообразного напряжения; 13 – полусферическая сетка дляформирования симметричных эквипотенциалей над поверхностью образца.Рис.
7 а) Экспериментальные энергетические спектры ВЭ для мишени из титана, приразличных углах наклона α, с углом детектирования θdet = 25°, б) Сравнительнаяхарактеристика дифференциальных и интегральных сигналов ВЭ при различных углахнаклона α.Для задачи трёхмерной реконструкции профиля поверхности в ВЭ и ОЭбыло предложено использовать калибровочные зависимости разностисигналов с двух МКП или отношения разности к сумме от угла наклона,полученные с тестовых структур в форме шариков.
Типичные разностныелинейные профили сканирования вдоль диаметра Ti-шариков D=400 мкмпредставлены на Рис. 8: а), б) изображения в отфильтрованных по энергииОЭ и ВЭ.12а)б)Рис. 8 Линейные профили сканирования Ti-шарика (D=400 мкм): а) разностный сигнал ОЭ(E0=10 кэВ, EBSE=8.4 кэВ), б) разностный сигнал ВЭ (E0=10 кэВ, ESE=3.5 эВ).Третья глава посвящена вопросу спектроскопии диэлектрическихмишеней в СЭМ. В ней рассмотрены основные противоречия всуществующих подходах описания зарядки диэлектрических мишеней приэлектронном облучении и предложен новый сценарий кинетики зарядки.Изучение временных и дозовых характеристик зарядки диэлектриковэлектронными пучками проводились на базе сканирующего электронногомикроскопа, снабжённого рядом измерительных устройств, приведённых насхеме рис. 9.
Электронный зонд 2 СЭМ облучает диэлектрическую мишень 3,расположенную на металлической подложке 4, изолированной от камерыобразцов. Между образцом и корпусом электронного спектрометра 8 идетектора ВЭ помещена полусферическая сетка 5 для образованияэквипотенциальной поверхности под регулируемым потенциалом надзаряженным участком мишени 3. Для измерения тока I0 первичныхэлектронов используется передвижной цилиндр Фарадея (на рис.
9 непоказан). Возникающий в процессе зарядки на металлической подложке 4ток смещения Id регистрируется наноамперметром. Полный ток Iσ вторичныхи отражённых электронов регистрируется полусферическим коллектором 5 спомощью наноамперметра. В полусфере проделано окно в направлениидетекторов рентгеновского 6 или катодолюминесцентного излучений 7.Отфильтрованные по энергиям в спектрометре 8 электроны проходят черезщелевую диафрагму и детектируются микроканальной пластиной. Всеизмеренные информативные сигналы поступают через интерфейсы наперсональный компьютер (PC).Этот комплекс позволяет проводить одновременные измерения всехвременных параметров, что явилось определяющим фактором решения рядапротиворечивых вопросов явления зарядки диэлектрических мишеней.13Рис.
9 Комплексная схема экспериментальных устройств для изучения зарядкидиэлектриков при электронном облучении в СЭМ: 1 – полюсной наконечник объективнойлинзы СЭМ; 2 – электронный зонд; 3 – диэлектрическая мишень; 4 – металлическаяподложка; 5 – полусферический коллектор; 6 – детектор рентгеновского излучения; 7 –сменные детекторы КЛ или ОЭ; 8 – электронный энергоанализатор; 9 – заземленная сеткадля формирования симметричных эквипотенциалей над поверхностью заряженного пятна.В начале третьей главы рассмотрены и проанализированысуществующие методы определения потенциалов зарядки поверхности ипредложено два новых метода: по сигналу катодолюминесценции (КЛ) и посигналу с детектора ОЭ.
Представлены результаты комплексных измеренийряда параметров, характеризующих зарядку диэлектриков, в зависимости отвремени облучения. К примеру, на рис. 10 для мишени из антраценаприведены зависимости от времени сигнала катодолюминесценциизаряжающегося диэлектрика (кривая 1), сигнала катодолюминесценциидиэлектрика с заземлённой алюминиевой плёнкой (сигнал 2), расчётпотенциала поверхности по сигналу КЛ (кривая 3), потенциал поверхностипо сдвигу спектров ВЭ (кривая 4), сигнал с детектора ОЭ (кривая 5).14Рис.
10 Кинетика зарядки антрацена при электронном облучении: 1 и 2 – сигнал КЛ длячистого антрацена и покрытого тонкой заземлённой плёнкой алюминия в зависимости отвремени облучения электронами при I0=10 пА и площади сканирования 500x500 мкм2, 3 и4 – расчёт потенциала зарядки по сигналу КЛ и по сдвигу спектров ВЭ соотвественно, 5 –сигнал с детектора ОЭ в зависимости от времени при I0=100 пА и площади сканирования500x500 мкм2.На базе комплексных измерений различных параметров заряжающихсядиэлектриков предложен новый сценарий кинетики зарядки диэлектрическихмишеней. Для всех диэлектриков, как органических, так и оксидов металлов,была отмечена следующая особенность.
Ток эмиссии электронов Iσ достигаетравновесного значения I0 (σ=1) за относительно короткое время облучения, аравновесное значение потенциала -VS (см. рис. 11а) и тока смещения Idнаступает за время, на порядок большее по длительности. Соотвествующиевремена зарядки в зависимости от фактической энергии падающихэлектронов EL(t)=E0-qVS(t) отмечены на рис.
11б, где приводитсяэмиссионная характеристика σ(EL)=σ(E0) для керамики Al2O3, снятая дляслучая, когда диэлектрик не заряжается (кривая отмечена точками ●).Приведённая экспериментальная кривая эмиссии σ(E0), взятая из известныхопубликованных работ, была получена при облучении образца единичнымиимпульсами с малой плотностью тока зонда (j0=10-8 А/см2). Но в условияхнаших экспериментов, при непрерывном облучении с достаточно большойплотностью тока (j0=10-5 А/см2) характер зависимости Iσ(t)=f(EL) кардинальноменяется. Это поведение отображено штриховой кривой и помеченокрестиками.
Закономерности такой неожиданной кинетики зарядки были15обсуждены в рамкахдиэлектриков (рис. 12).динамическойдвухслойноймоделизарядкиРис. 11 Кинетика зарядки Al2O3 (керамика).В основе её лежат следующие определяющие факторы: влияниевеличины внутреннего поля Fin между слоями Q+ и Q- на коэффициентвторичной эмиссии δ и вклад термализованных первичных электронов вполный ток эмиссии («псевдо-Малтер» эффект). Новый сценарий устраняетпротиворечия между результатами множества предыдущих опубликованныхработ и проливает свет на доселе непонятные явления.
К примеру, во многихпубликациях утверждалось, что сапфир длительное время не заряжается приэлектронном облучении до тех пор, пока не наберёт определённуюрадиационную дозу. Но до достижения этой дозы сапфир заряжаетсяположительно (см. рис. 13), что представляется, на первый взгляд,парадоксальным, т.к. при выбранной энергии E0=15 кэВ, начальное значение16σ < 1 и образец должен бы заряжаться отрицательно. При этом σ приходит кравновесному значению, близкому к единице за сравнительно быстрое время,порядка секунды. Возникает вопрос - откуда берутся дополнительныеэмитированные электроны, чтобы привести σ от значения < 1 до ≈ 1, при томчто образец не заряжается отрицательно, т.е. EL ≈ E0 = 15 кэВ!Рис. 12 Двухслойная модель зарядки диэлектриков при облучении электронами с энергиейE0 и током пучка I0.
Обозначения даны в тексте.При обнаруженной положительной зарядке сапфира до +7.5 В для E0=15кэВ (см. рис. 13) в образце создаётся достаточно сильное поле междуположительным слоем и толстым отрицательным слоем, образованнымоблаком свободных первичных электронов, которые потеряли всю своюэнергию, т.е. термализовались, но не «прилипли» к различнымэнергетическим ловушкам, которых пока что нет в исходном сапфире. Витоге часть первичных свободных электронов с оставшейся энергией в долиэВ начинают диффундировать (растекаться) из области генерации, но ихбольшая часть под влиянием внутреннего поля Fin устремляется кповерхности и эмитируют в вакуум уже с энергией медленых вторичныхэлектронов.
Эти электроны (на рис. 12 обозначены Ipf) и являютсяисточником и постоянно пополняемым резервуаром для быстрогоповышения коэффициента σ до значения σ = 1. Обнаруженный эффектподобен известному эффекту Малтера, который характеризует многократное17увеличение коэффициента эмиссии электронов при положительной зарядкеповерхности диэлектрика при электронном облучении.а)б)Рис. 13 Зависимости потенциала поверхности Vs, суммы токов смещения и утечки IL+D,коэффициента полной эмиссии σ от времени облучения t мишени из Al2O3 (сапфира)Но имеется существенное различие между описываемым здесь иМалтер-эффектом. Последний возможен при бомбардировке тонкогодиэлектрика – плёнки на проводящей заземлённой подложке, которая служитисточником поступления дополнительных электронов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
